![](/user_photo/_userpic.png)
книги из ГПНТБ / Верещагин, И. К. Электролюминесценция кристаллов
.pdfа им отвечает яркость, значительно мешыпая максималь ной на рис. 12.5), так и к ее уменьшению, если темновой ток соответствует максимуму яркости или, вообще, пра вой ветви яркости на рис. 12.5. На практике чаще встре чается первый случай, и при увеличении Ф добавочное свечение изменяет знак от положительного к отрица тельному. Явления фотоэлектролюминесценции наиболее детально изучались для сульфида цинка, поэтому как эти явления, так и явления тушения фотолюминесценции слабым полем, рассматриваются более подробно в разде ле VI. Кривые на рис. 12.5 m o h ih o рассматривать и как описание в первом приближении температурной зависи мости ЭЛ, так как рост температуры также должен при водить к увеличению /„ и спаду V0. Но в этом, более слож ном, случае необходимо еще учитывать и температурные зависимости процессов ионизации и рекомбинации.
§ 13. Зависимость яркости от температуры
Рассмотрим теперь, какую форму будет иметь зависи мость яркости свечения от температуры (при постоянном напряжении на кристалле) для барьера такого же типа, какой предполагался при подсчетах зависимости В (F). Вновь для определенности можно считать, что ударная ионизация происходит в барьерной области у контакта металла с полупроводником я-типа, хотя основные ре зультаты подсчетов смогут быть отнесены как к р — я-пе- реходам, так и барьерам, связанным с поверхностными состояниями.
С увеличением температуры ток насыщения / 0 быстро увеличивается, что сопровождается увеличением падения напряжения I 0M R в объеме кристалла, если М и R па дают медленнее, чем растет / 0. Во всяком случае с измене нием температуры Т будет происходить перераспределе
ние напряжения по кристаллу |
(т. е. |
V0 не будет постоян |
ным при V = const) и все величины, |
входящие в формулы |
|
яркости: / 0, М, N и Р, должны изменяться с увеличением |
||
Т. При этом изменение скорости ионизации G = I 0MN |
||
будет происходить не только |
из-за |
изменения / 0 и V0, |
но и вследствие зависимости коэффициента ионизации от Т при данном F0.
Таким образом, влияние температуры на яркость будет определяться как изменением условий, в которых происходит ионизация, так и зависимостью Р (Г), отно
90
сящейся ко второй половине процесса — рекомбинации электронов с дырками, захваченными центрами свечения
[52, 53, 67].
а) Влияние температуры на квантовый выход иониза ции при постоянном напряжении на барьере. Величина N зависит при данной напряженности поля в барьере как
от коэффициента ионизации а, так и от W — ширины слоя объемного заряда (см. (12.3)). Ширина барьера опре деляется его высотой со стороны полупроводника е ( ф + К 0) и концентрацией ионизованной донорной примеси, ко торая не скомпенсирована акцепторной примесью, если присутствуют оба вида примесей. Поскольку нас интере сует барьер в условиях сильного поля, ширину W можно считать не зависящей от Т, так как к началу ионизации донорные уровни будут опустошены воздействием темпе ратуры и поля. В этом случае влияние температуры ска жется только на времени расширения барьера после вклю чения напряжения, т. е. прежде всего на кинетике про цессов. При достаточно больших напряжениях, когда F 0 ф, величиной ф (Т) в выражении для W можно пре небречь.
Таким образом, зависимость N (Т) при данном V0 определяется величиной а (Г). Как и ранее, будем поль зоваться выражением (8.9) для а, соответствующим обла сти высоких полей. В этом случае N определяется следую щей формулой:
|
(13.1) |
где ст ~ |
, со — частота продольных оптических |
фононов и к — постоянная Больцмана. Величины а0 и Ь0 соответствуют значениям а и b в (12.7) при низкой темпе
ратуре, когда ст = 1. |
С увеличением Т коэффициент ст |
||
растет и N при данном В0 падает. На рис. |
13.1 приведена |
||
зависимость от температуры величины Ъ = |
Ь0ст при Ь0 = |
||
= |
27,6 в, что соответствует значению Ъ = |
40 в при Т = |
|
= |
300 °К, когда ст = |
1,45, если Ъ® — 0,043 эв (сульфид |
|
цинка). |
|
|
|
|
В выражение для 60 входит ширина запрещенной зоны |
кристалла АЕ, которая также зависит от температуры. Эти изменения составляют примерно 5 • Ю-4 эв/град и при
Т |
200 °К влияют |
на величину Ь значительно слабее, |
||
чем изменения |
ст- |
Поэтому при подсчетах N |
(Т) зависи |
|
мости А Е (Т) |
и Ъ0 |
(Т) достаточно учитывать |
лишь при |
Г < 250°К, когда ст — 1. Учитывая изменения N (Г), можно найти зависимость V0 (F) при разных Т , а затем и кривые V0 (Т) при V — const.
Заметим, что в случае явления Лосева в кристаллах ZnO с одним барьером у катода наблюдаемые изменения N (Т) при V0 = const хорошо согласуются с вычисленны ми по (13.1) (см. раздел V).
100 |
200 |
300 |
000 |
500 |
Рис. 13.1. Изменение различных величин с температурой (расчет). У0 — на пряжение на барьере, Т|0 — энергетический выход без учета температурного гашения (§ 14), N — квантовый выход ионизации, Ь — величина в показателе
экспоненты выражения (13.1), I! — ток при V0 = 1 в, R — сопротивление объемной части образца. Внешнее напряжение V = 20 в.
б) Зависимость напряжения на барьере от температу ры. Приложенное к кристаллу напряжение распределя ется между барьерной и остальной частями кристалла. Падение напряжения на однородной части кристалла
равно I 0R, или, с |
учетом |
умножения носителей, I 0RM |
||
(70 |
— ток насыщения барьера, R — сопротивление объе |
|||
ма |
кристалла). |
/ 0 и J 0R приводились ранее. Уравне |
||
|
Выражения для |
|||
ние (12.5) может быть записано в виде |
||||
|
|
|
|
(13.2) |
где |
еф — высота |
барьера |
со |
стороны полупроводника, |
а с |
— постоянная, |
имеющая |
размерность в1/! (предпола |
гается слабая или одинаковая температурная зависимость р и р 0). При ширине барьера Wr — 10~5 см (что соответ ствует концентрации доноров около 1017 см'3), длине об
92
разца d = 30 мкм и [л = 2 pi0 коэффициент с = 3-102 в1''2. Величина еср для многих образцов люминофоров имеет порядок десятых долей эв. Кривая на рис. 13.1, показы вающая изменение I XR с температурой, относится к еф = = 0,16 эв и I XR = 0,4 в при Т — 300 °К.
Находя N и М при данных Та V0, атакж е/0й по (13.2), можно определить соответствующее внешнее напряжение V. Так как основные изменения N определяются экспонен циальным множителем в (13.1), слабую зависимость от
температуры величины |
а = а:, с т можно не |
учитывать. |
|
, На рис. 13.2 показаны зависимости |
F 0 от |
V при не |
|
скольких температурах. |
При низких |
температурах уже |
при небольших V сопротивление барьера вследствие быст рого роста М уменьшается настолько, что при дальнейшем увеличении К напряжение на барьере почти не возрастает.
Рис. 13.2. Зависимость напряжения на барьере |
V0 от общего |
напряжения |
V на кристалле при различных температурах. Кривые построены при значе |
||
ниях параметров а = 10,6, Ь = 40 в и I,R = |
0,4 в при Т = |
300 °К. |
На высоких температурах зависимость V0 (V) также не линейна, но насыщение наступает при более высоких V. Данные рис. 13.2 могут быть использованы для вычисле ния зависимостей яркости от напряжения при различных температурах. Особенности этих кривых и их соответствие опытным кривым обсуждаются в разделе VI о сульфиде
цинка. |
! |
Из семейства кривых V0 (F) можно получить зависимо |
|
сти V 0 (Т) при V = const |
[67]. При малых напряжениях |
(в данном случае при V <С 12 б) F 0 плавно спадает с повы |
|
шением температуры, при |
больших — наблюдается вре |
93
менное увеличение F0 при Т = 100—250 °К (см. рис. 13.1) Это является следствием того, что напряжение V = 20 в, к которому относится кривая F 0 (Т) на рис. 13.1, выше необходимого для пробоя барьера при низких температу рах (12,1 в при Т — 100 °К; см. рис. 13.2), но соответству ет постепенно уменьшающимся значениям М при более высоких Т (вследствие увеличения ст), т. е. «сопротив ление» барьера растет в некотором интервале температур. Дальнейшее увеличение Т настолько увеличивает / 0, что напряжение на барьере начинает падать. Соответст вующие значения N (F0, Т) быстро уменьшаются с ро стом температуры (см. рис. 13.1). Форма кривых F0 (Т) и N (Т) мало изменяется, если расчеты проводятся при других значениях коэффициента Ъ (например, при Ъ — 10
и 20 в для Т = 300 °К).
В опытах с монокристаллами, имеющими невысокий барьер (например, окиси цинка; см. раздел V), когда при повышении напряжения вместе с током увеличивается и температура кристалла, можно непосредственно наблю
дать зависимость F 0 (F, Т), |
которая является наложением |
|
форм, следующих из рис. |
13.1 и 13.2 (пока Т |
const, |
F 0 растет с увеличением F, постепенно испытывая насыще ние; нагрев кристалла током приводит к быстрому па
дению |
F 0 при почти постоянном F). |
в) |
Скорость ионизации при различных температурах. |
Зная зависимость F 0 (Т) при F = const, можно построить зависимость числа G ионизаций в барьере за секунду от
температуры |
G (Т) = / 0 (Т) М (F0, Т) N (F 0, |
Т). Обрат |
ный ток / 0 |
пропорционален ехр (— еср01кТ), |
где еср0 — |
высота барьера со стороны металла (или энергетическое расстояние заполненных поверхностных уровней от вер
шины барьера, |
если он обусловлен |
этими |
состояниями, |
|||
или АЕ/2 |
в |
случае |
р — «-перехода). |
Следовательно, |
||
|
|
|
|
|
|
(13.3) |
Величина |
g = 1,5-1024 сек-1в~'% |
если |
концентрация |
|||
нескомпенсированных |
доноров равна 1017 |
см~3, TFi = |
||||
= 10-5 см, |
ц0 = |
60 см21(в-сек), а ток выражается в числах |
электронов, проходящих через 1 см2 поверхности кристал ла за секунду.
С учетом изменения F 0 (Т) уравнение (13.3) дает кри вые G (Т), приведенные на рис. 13.3 и соответствующие
94
числу ионизаций в секунду, приходящихся на 1 см2
кристаллического слоя. |
|
|
|
= |
|||
При |
подсчете |
G (Т) было принято значение еср0 |
|||||
= 0,41 |
эв. Так |
как |
еср0 = ец> + |
Ef, |
где Еj |
— интервал |
|
между |
дном зоны |
проводимости |
и |
уровнем |
Ферми, |
то |
при еф = 0,16 эв (величина, которая была использована
для получения кривых V0 (F) и V0 (Т)) |
это соответствует |
Ef = 0,25 эв. Такое значение Ef может |
отвечать ситуации |
Т,°К
Рис. 13.3. Скорость ионизации G в зависимости от температурьГпри трех на
пряжениях на образце. Для кривой |
G при V = |
10 е цифры на оси ординат дол |
||||
жны быть уменьшены |
в 50 раз, |
а |
для |
кривой |
при У = 40 в — увеличены |
|
в |
20 раз. N |
|
дано |
при |
V = |
20 в. |
в ZnS, в котором глубина основных уровней доноров рав на 0,25 эв, а уровень Ферми располагается вблизи этого значения, так как в обычных образцах электролюмино форов концентрация донорных примесей лишь не намного превышает концентрацию акцепторных (§§ 22, 28). Об щая форма G (Т) мало зависит, однако, от выбранных значений еф0-
Основной особенностью этих кривых является присут ствие максимума, который появляется вследствие конку ренции двух факторов: увеличения первоначального то ка / 0 с ростом температуры и падения Е0, а следовательно, и числа ионизаций, приходящихся на каждый прошедший через кристалл электрон. Если использовать другие значения параметров, то общая форма кривых G (T) со храняется, но положение максимумов изменяется. Так,
если еф = 0,1 эв и при Т = 300 °К Ъ = 20 е, I tR = 1 в,
то максимумы смещаются примерно на 20° в сторону вы соких температур по сравнению с максимумами кривых на рис. 13.3.
95
г) Температурная зависимость яркости свечения. По счет G(T) не зависит от того, в каких условиях идет реком бинация: одновременно с ионизацией или после ее прекра щения в изолированных кристаллах (в последнем случае необходимо только постоянство G в течение импульса напряжения). Но выражения для яркости и ее абсолютные значения будут различны в этих двух случаях. Если ре комбинация происходит в условиях сквозного тока через барьер, включенный в запирающем направлении, то В ~ QGP, где 0 — доля рекомбинаций в пределах кристал ла, а Р — величина, отражающая тушение центров све чения, уже захвативших дырки. В области, где Р и G по стоянны, изменения В (Т) будут более быстрыми, так как добавляется возрастающий с температурой множитель
0 - / о ( Т ) .
При возбуждении изолированных кристаллов все ре комбинации происходят в пределах кристаллов и их общее число в течение полупериода напряжения равно числу ионизаций, т. е. в этом случае В = G (Т) Р (Т), если яркость выражена в числах рекомбинаций за единицу времени. Рассмотрим зависимость В (Т) в этом случае. Для получения кривых В (Т) необходимо знать изменения с температурой вероятности излучательных рекомбина ций Р. Основное свечение появляется после возврата электронов в область ионизации в моменты спада внешне го напряжения или увеличения его в противоположном направлении, когда поле в области скопления дырок ма ло. В этом отношении условия рекомбинации сближают ся с условиями, существующими при фотовозбуждении тех же образцов. Квантовый выход фотолюминесценции уменьшается с ростом температуры (§ 1), причем энергия активации тушения Е, входящая в (1.1), у электролюми нофоров часто заметно меньше, чем у аналогичных по составу фотолюминофоров [68]. При одной и той же сред ней яркости фото- и электролюминесценции в последнем случае основное излучение исходит из малых областей кристаллов и в течение небольшой части периода напряже ния, т. е. рекомбинация происходит при более высоких в среднем концентрациях носителей. В эту часть периода процессы тушения будут поэтому ослаблены (в (1.1) коэффициент с уменьшается с ростом концентраций элект ронов и дырок). В другие же части периода, когда реком бинации нет, освобождение дырок из центров свечения будет происходить более интенсивно, поэтому вид теоре
96
тической зависимости Р (Т) в этом случае будет несколько иным, чем вид, следующий из (1.1) (§§ 30, 32). Тем не менее
.для получения приближенной температурной зависимости Р при электровозбуждении можно воспользоваться опыт ными данными по температурному тушению фотолюминес ценции тех же образцов.
На рис. 13.4 приведена температурная зависимость яркости фотолюминесценции образца сульфида цинка с зеленым свечением и кривые яркости В (Т)= G (Т)-Р (Т),
В,Р
Рис. 13.4. Теоретическая зависимость яркости В от температуры при трех напряжениях. Значения В при V = 10 в увеличены в 25 раз, а при V = 40 в — уменьшены в 6,6 раза. Значения В и Р — в относительных единицах.
которые соответствуют значениям G на рис. 13.3. Падение Р с ростом температуры приводит к перемещению мак симума кривых G (Т) в сторону более низких температур.
На рис. 13.5 приведены примеры экспериментальных зависимостей В (Т) для различных веществ. Их общая фор ма подобна форме рассчитанных кривых. Положение мак симума зависит как от напряжения, так и от величины токов и других характеристик образцов. Поскольку при вычислении кривых В (Т) использовались параметры, характерные для ZnS-люминофоров, эти кривые оказы ваются наиболее близкими к опытным зависимостям имен но для этого вещества. Перемещение максимума кривых В (Т) с увеличением напряжения также наблюдалось на опыте (§ 30).
Таким образом, упрощенная схема явлений в барьере типа Шоттки передает основные черты явлений, наблю дающихся на ряде образцов. Разумеется, разнообразие реальных образцов и условий их возбуждения может
4 И. К. Верещагин |
97 |
приводить к усложнению или видоизменению кривых В (Т) по сравнению с рассчитанными. В частности, влия ние процессов тушения, обусловленных полевым осво бождением дырок из центров свечения, может привести к тому, что зависимость Р (Т) несколько изменится и на
В
Рис. 13.5. Примеры опытных зависимостей яркости разных веществ от тем пературы. 1 — Порошкообразный сульфид цинка с зеленым свечением, на ходящийся в вакууме, соприкасающийся с электродами и возбуждаемый пе ременным напряжением; 2 — карбид кремния с резким р — п-переходом, включенным в запирающем направлении (напряжение — постоянное); з — монокристалл окиси цинка с запирающим слоем у поверхности (импульсное
однополярное напряжение).
кривых В(Т) появится дополнительный максимум
(§§ 30, 32).
Присутствие туннельной составляющей у тока / 0 мо жет привести к увеличению яркости при низких тем пературах, когда туннельный ток преобладает.
§14. Квантовый и энергетический выходы электролюминесценции
Существенной характеристикой свечения является энергетический выход (к. п. д.). Перспективы совер шенствования электролюминесцентных источников света зависят, в частности, от предельной величины выхода, достижимой в данных условиях при определенном механиз ме возбуждения. Далее на основе прежних представле ний рассматривается зависимость выхода от напряжения, величина максимального выхода, а также влияние тем пературы на выход [53, 70].
а) Выход при ударном механизме возбуждения. На более высокий выход получится, если все рекомбинации
98
созданных полем носителей происходят в пределах кри сталла люминофора (0 = 1). Это возможно и при ЭЛ на постоянном напряжении, если область сильного поля рас положена в глубине кристалла и неравновесные дырки (электроны), выходящие из области ионизации, успевают прорекомбинировать не доходя до электродов. Подобный вариант может осуществиться, например, в случае « — р — «-структуры с протяженной «-областью со стороны като да или цепочки кристаллов с электронной проводимостью. В противоположность этому, свечение в одиночных р — «-переходах или поверхностных барьерах на границе с металлом должно иметь малую эффективность, так как большинство дырок покидает люминофор. В последнем случае (рекомбинации идут только в области сильного
поля) квантовый выход свечения равен |
= NQP. |
Если |
|
все рекомбинации происходят в люминофоре, то |
= |
NP. |
Этот случай относится также к возбуждению переменным напряжением изолированных образцов с барьерами.
При одинаковых N и Р отношение выходов |
= 0. |
||
Для барьера у контакта с металлом из |
(10.2) |
получится-з |
|
£ЯХР |
■-J- lo {М -\- 2)NP, |
(14.1) |
|
Л* = |
|||
т. е. |
|
|
|
ГW. |
Щ-М- |
t М + 2 |
|
0 = - ^ / о(М + 2) |
|||
|
|
X |
6 ~ ’ |
где t — время пролета электронами области ионизации Wt, а т = (у«о)-1 — рекомбинационное время жизни в уело виях слабого поля. Почти такое же значение 0 получается для р — «-переходов при рекомбинации в слое умножения
(см. |
(10.3)). Если М = |
4, Wi = |
10-6 см, vd = 107 см/сек, |
t = |
ю -12 сек и т = 10-7 |
сек, то 0 = |
10-5. Так как при М ^> |
^> 2 , N изменяется только от 0,5 до 1, абсолютные значе ния внутреннего выхода зависят прежде всего от 0 и Р. Поскольку внешний выход примерно на порядок меньше внутреннего, а величина Р при комнатной температуре мо жет иметь порядок 10-1, то измеряемый выход окажется равным 10-6—10"7 квантов на электрон. Выход при этом растет с увеличением напряжения и тока. Внешний кван товый выход порядка 10_6 фотонов на электрон наблюдал ся для р — «-переходов в кремнии [71] и поверхностных барьеров на окиси цинка (§ 20).
4* 99